量子阱红外探测器(QWIP)调研报告

　量子阱红外探测器（QWIP ）调研报告 信 信 息 战 略 中 心 心 （）

　引言

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　1 1 、量子阱红外探测器的原理

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　量子阱红外探测器基本原理简介 ............. 错误! 未定义书签。

　QWIP 的几种跃迁模式 ....................... 错误! 未定义书签。

　量子阱结构的选择 ......................... 错误! 未定义书签。

　QWIP 的材料选择 ........................... 错误! 未定义书签。

　 入射光的耦合 ............................. 错误! 未定义书签。

　QWIP 的性能参数 ........................... 错误! 未定义书签。

　量子阱周期数对器件性能的影响[9] ......... 错误 ! 未定义书签。

　QWIP 的抗辐射机理与方法 .................. 错误! 未定义书签。

　参考文献：

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　2 2 、量子阱红外探测器的制备方法

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　直接混杂法制备红外探测器焦平面阵列像元 .... 错误! 未定义书签。

　3 3 、量子阱红外探测器的国内外主要应用

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　红外探测器分类 ........................... 错误! 未定义书签。

　红外探测器发展历程 ....................... 错误! 未定义书签。

　 红外探测器基本性能参数 ................... 错误! 未定义书签。

　各种焦平面阵列（FPA S ）的性能比较 .......... 错误! 未定义书签。

　红外成像系统的完整结构 ................... 错误!未 未 定义书签。

　 焦平面结构 .............................. 错误 ! 未定义书签。

　 读出电路 ................................ 错误 ! 未定义书签。

　 QWIP 探测器实例分析 ....................... 错误! 未定义书签。

　 QWIP 的应用领域及前景分析 ................ 错误! 未定义书签。

　参考文献：

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　引言

　半导体量子阱(Qw)、超晶格(SL)材料是当今材料科学研究的前沿课题，被比喻为实验中的建筑学， 即以原子为最小砌块的微观建筑学。它所产生的人工晶体， 其性质可人为改变控制， 它比通常意义上的晶体材料具有巨大的优越性和发展前景。它的一个极有前途、极为重要的应用领域是新型红外探测器， 即第三代红外焦平面量子阱探测器。量子阱新材料是发展新型红外探测器的先导。

　红外焦平面探测器是从单元和线阵基础上发展起来的第三代红外探测器， 它标志着热像技术已从“光机扫描”跃进到“凝视” 这个高台阶， 从而使热像系统的灵敏度、可靠性、功能容量及实时性等都获得无以伦比的瞩目进步。众所周知， 探测器是决定红外系统属性的主要矛盾，基于红外焦平面探测器的问世， 它与信号读出处理电路一体化的成功， 以及长寿命闭环斯特林致冷器的实用化， 使红外焦平面探测器在以下重要领域得到重要应用或正在考虑其应用：

　① 空间制导武器。如用焦平面探测器导引头拦截卫星；

　② 红外预警卫星及机载红外预警系统；

　③ 巡航导弹、地地导弹、空地导弹、防空导弹、海防导弹及反舰导弹的红外制导系统的基本组成；

　④ 地基(包括舰艇平台)红外制导站及红外搜索， 跟踪系统；

　⑤ 小型导弹制导及夜间瞄准；

　④ 坦克、飞机、舰艇等运载工具的夜间观测、目标瞄准、自动跟踪

　等。

　红外焦平面探测器早期实用的是Pbs， 现在的重点是碲镉汞，Si：Pt及半导体量子阱焦平面探测器。其中半导体量子阱焦平面探测器， 在五年内接近走完了碲镉汞(MCT)探测器30年的历程， 现在虽然在探测度指标上还不如MCT， 但经过进一步的攀登， 这种完全靠科学家、计算机的， 由MBE或MOCND技术制造的新一代焦平面器件可能成为现代国防的复眼。无疑，今后哪个国家能抢占这个高地，这将在各国国防力量的对比方面产生重要的影响。

　1 1 、 量子阱红外探测器的原理

　量子阱红外探测器基本原理简介

　传统带间光吸收指电子吸收光子后，从价带跃迁到导带，从而产生一个光生电子空穴对，这些光生载流子在外加偏压的作用下，被收集形成光电流，这是传统基于带间吸收半导体光电探测器的基本原理。这种吸收要求光子的能量大于材料的禁带宽度，因此对于红外光来讲，需要材料具有很小的禁带宽度才能发生这种光吸收。比如要探测 10?m 波长的红外辐射，需要材料的禁带宽度小于。因此基于传统带间吸收的红外探测器一般采用具有窄带隙的 HgCdTe 材料。

　对于“宽”带隙材料构成的多量子阱结构，通过量子阱结构与掺杂的设计，在量子阱内形成特定的子能级，这样在红外光的作用下，可以发生量子阱内子能级之间或者子能级到连续态之间的跃迁（图1.1.1）[1] ，这些受激发的载流子在偏压作用下被收集形成光电流。这就是量子阱红外探测器（QWIP）的基本原理。

　 图 1.1.1 量子阱的能带结构与带内跃迁[1]

　量子阱红外探测器利用半导体多量子阱（超晶格）材料制成,其机理是利用量子阱导带（或价带）内子能带间或子能带到扩展态间的电子（或空穴）跃迁。根据探测波段的不同可分为：以 InP 衬底上生长的 InGaAs/InAlAs QWIP 为代表的短波红外探测器；以 AlGaAs/GaAs QWIP 为代表的中长波探测器。电学结构方面，一般为 N-I-N（n 型）和 P-I-P 型（p 型）。比如，对于载流子为电子的 n 型 QWIP，两端 N型掺杂层作为接触层，中间的 I 区为低掺杂的多量子阱区域。无光照时，电子被束缚在导带阱内，I 区的电阻很高，在红外辐射下，I 区的束缚电子跃迁到激发态，在偏压作用下被两端电极收集形成光电流。

　P QWIP 的几种跃迁模式

　在量子阱结构设计中，从减小器件暗电流，提高探测器探测率角度出发，研究人员先后提出了四种跃迁模式[2][3] ：束缚态到束缚态（B-B QWIP）、束缚态到连续态（B-C QWIP）、束缚态到准束缚态（B-QB QWIP）以及束缚态到微带（B-MiniB QWIP）。

　 图 1.2.1 束缚态到束缚态跃迁的能带结构示意图[2]

　世界上第一台 QWIP 就属于 n 型掺杂的 B-B QWIP。量子结构如图

　1.2.1 所示，基态和第一激发态均为束缚态。当探测器吸收红外辐射，位于基态的电子受光激发越迁到第一激发态，在偏置电场作用下隧穿出量子阱，形成光电流。由于这里存在电子遂穿过程，所需的偏置电压较大（>3V），并且势垒厚度也不宜过大，因此这种遂穿模式中基态电子遂穿引起的暗电流较大。如果适当增加势垒厚度和高度可以减少引起暗电流的基态电子隧穿数目，从而提高器件的探测率。

　通过减小阱宽，使 B-B QWIP 中的第一激发态成为连续态，即束缚态到连续态跃迁的 QWIP（B-C QWIP），如图 1.2.2 所示[2] 。B-C QWIP的主要优点是电子直接被激发到连续态上，不需要隧穿过程，可以降低收集光电子所需的偏置电压从而降低暗电流。另外不需要考虑势垒厚度对光电子收集效率的影响，可以通过增加势垒厚度有效地降低由基态电子隧穿引起的暗电流。Levine 等[4] 早在 1990 年就基于这两个因素，使 B-C QWIP 的探测率达到 3×1010 cm Hz 1/2 /W，截至波长 10?m，工作温度 68K。

　 图 1.2.2 束缚态到连续态跃迁的能带结构示意图[2]

　一般认为，较低温（<50K）时，暗电流基本由基态载流子的连续共振遂穿决定，在较小偏压下其值会大幅降低；较高温（～77K）时，暗电流基本由载流子的热激发决定。因此为了进一步降低暗电流，提

　高探测率，1995 年加州理工学院的 Gunapala 等人设计了基态为束缚态，第一激发态为准束缚态的量子阱结构。通过改变阱宽、势垒宽度和高度，使第一激发态位于量子阱的顶部（图 1.2.3）。如图所示，在 B-C QWIP 中，对热激发而言势垒高度比光激发低，因此热激发的噪声较大；而在 B-DB QWIP 中，热激发和光激发的势垒是一样大的，因此相比于 B-C QWIP，大大降低了其暗电流，也就提高了器件的探测率。

　图 1.2.3 束缚态到准束缚态跃迁的能带结构示意图[3]

　 图 1.2.4 B-C QWIP 和 B-DB QWIP 能带结构示意图以及暗电流对比[2]

　另一中跃迁模式为束缚态到微带（B-MiniB QWIP）的跃迁，如图1.2.5 所示。各量子阱内子能级之间的耦合产生了一定的微带，载流

　子从基态跃迁到这一微带中发生输运作用。

　 图 1.2.5 束缚态到微带跃迁的能带结构示意图[3]

　量子阱结构的选择

　器件设计时，量子阱结构一般设计成对称的矩形结构，这样的优点是：量子阱中能级的计算简单，便于材料结构和器件结构的设计。但是对称的量子阱结构中，能级之间的跃迁选择性强，也就导致了响应波长相对单一，另外，设计对称的量子阱结构中可变的参数也相对较少。

　非对称量子阱结构也被广泛用于 QWIP 器件中，它给设计带来了更多的自由度以及更多的可选跃迁波长。比如对于图 1.3.1 中的阶梯量子阱[1] ，我们可以观测到 E1 到 E 2 以及 E 1 到 E 3 的跃迁，而在对称量子阱中，E 1 到 E 3 的跃迁则是被跃迁禁止的。

　 图 1.3.1 阶梯量子阱能级以及能级间跃迁[1]

　P QWIP 的材料选择

　目 前 量子 阱 红外 探 测器 的 研制 绝 大部 分 基于 GaAs 基 的GaAs/AlGaAs 多量子阱或者 GaAs/InGaAs/AlGaAs 多量子阱；其中前者材料的晶格相匹配，有利于生长高质量的量子阱材料，后者在材料生长时应该考虑到晶格失配带来的应力问题，但是后者在量子阱结构设计方面的自由度更大，有利于实现不同红外波段的探测。当然，在同一 GaAs 衬底上，也可以同时存在 GaAs/AlGaAs 量子阱和GaAs/InGaAs/AlGaAs 量子阱，并且通过变化其中 Al、In 的组分以实现多色探测[5] 。

　GaAs 基材料生长与器件制备工艺已经相当成熟，这非常有利于制备大面积的 QWIP 焦平面阵列（FPA）。目前，GaAs 基 FPA 已实现商品化，相对于 HgCdTe FPA，在成品率和成本控制上具有很大优势。

　GaAs 基 QWIP 的优点主要有：

　（1）波长连续可调；

　（2）材料生长和器件制备技术成熟，可获得大面积、均匀性好、低成本、高性能的红外焦平面；

　（3）光谱响应带宽窄，可控制（约为 1μm），在不同波段之间的光学串音小，可以通过不同材料结构设计获得不同波段的响应，适合制作双色、多色焦平面探测器。

　（4）抗辐射，适合于天基红外探测及其应用。

　可以说，这些 GaAs基QWIP的优点基本上代表了整个 QWIP的优点。

　目前，对 InP 基 QWIP 的研究也投入了相当的工作[6][7] ，相对于 GaAs

　基材料，InP 基材料的优势主要有：（1）异质结构与 InP 衬底晶格匹配，且其导带带阶为550CE meV  ，高于 GaAs/AlGaAs 量子阱,因此易于制作短波长 QWIP。（2）InP 基近红外（特别是光通信波段）探测器和激光器的发展相当成熟，异质结构晶格匹配，被广泛用于光通信光源和探测器并有着高度发展的制备工艺。InP 基 QWIP 易于实现近红外、中红外、远红外波段的多色探测。（3）与 GaAs/AlGaAs 相比，InP基 QWIP 的响应度较高，因为电子在 AlGaAs 中的输运容易受到氧相关缺陷的影响，并且 Al 的氧化不利于某些器件制作工艺，而 InP 基InGaAsP/InP 材料不存在这些问题，因此在材料中，热电子的平均自由程要远大于 GaAs/Al x Ga 1-x Gs 材料，利于载流子输运，提高响应度。

　当然 InP 基材料相对于 GaAs 基材料来说，其不足也很明显。比如，InP 基材料较为昂贵，制作大面积 FPA 方面成本较高；另外 InP 材料易碎，给器件制备带来一定困难。

　InAs/GaInSb 超晶格结构具有Ⅱ型能带结构，如图 1.4.1 所示，其中分别形成了电子（E 1 ）和空穴（HH 1 ）的微带结构，这样整个超晶格结构的带隙基本在 0~250 meV 之间变化，可以实现红外光探测。当然，该材料体系被应用于红外光探测，其机理与 QWIP 完全不同。

　 图 1.4.1 InAs/GaInSb 超晶格的能带结构示意图[8]

　InAs/GaInSb 超晶格结构对正入射光有很强的吸收，因此可以得到很高的响应度，目前基本已经达到 HgCdTe 材料的水平；另外，光伏的工作模式、较高的工作温度也是其优势。这种材料在第三代红外光探测系统中具有很强的竞争力。

　但是这一材料体系，发展的较晚，在材料生长、器件制备工艺、衬底的选择方面都存在一定的问题[8] 。

　入射光的耦合

　根据量子跃迁选择定则，对于 n 型量子阱红外探测器，只有电矢量垂直于量子阱生长面的入射光才能被子带中的电子吸收由基态跃迁到激发态，所以需要进行光耦合才能使辐射被探测器吸收。

　一种方法是让入射光线与量子阱成 45°角，即边耦合方式（图1.5.1），就是在器件的一边刻蚀出倾角为 45°的斜面，这种耦合方式只适用于线阵列和单个器件而且这种耦合方式也不够均匀。

　 图 1.5.1 边耦合结构示意图[2]

　二维周期光栅耦合(CGW)是目前应用最广泛的耦合方式（图1.5.2），光栅在探测器表面的 2 个垂直方向上周期性重复。红外光束在量子阱区经历 1 次衍射，2 次反射。虽然 CGW 耦合模式比边耦合模式好，但是光栅耦合依靠集合的衍射效应，光敏元台面越大耦合的量子效率和探测率越高，但为了提高器件的分辨率必须减小台面尺寸，而这样做会影响 CGW 耦合的性能参数。并且 CGW 耦合对探测波长有选择性，这是由光栅耦合固有特性决定的。这些因素都制约了光栅耦合技术在宽带探测和复色探测方面的应用。

　 图 1.5.2 二维周期光栅耦合示意图[2]

　随机反射耦合(CRR)是针对不同的探测波长设计所需要的随机反射单元（图 1.5.3），通过光刻技术在顶层 GaAs 接触面上随机刻蚀出反射单元，形成粗糙的反射面，垂直于衬底入射光束遇到反射面将发生大角度反射，这些角度大部分符合全反射条件，光束被捕获在量

　子区域，只有晶体反射锥角内小部分辐射逃逸，从而增加了可吸收路径次数，提高了量子效率和探测率。无论对于大面积焦平面阵列还是单个器件，随机反射耦合都是一种比较优秀的耦合方式。但是由于光刻工艺的制约，在光敏元台面面积较小的情况下，在台面上刻蚀反射单元比较困难，所以 CRR 耦合不太适合小面积的光敏元。

　 图 1.5.3 随机反射耦合示意图[2]

　波纹耦合是由普林斯顿大学的科学家提出的（图 1.5.4），它是通过化学的方法，在量子阱区域刻蚀出 V 型槽，刻蚀深度达到底层GaAs 接触层，器件表面就由一些三角线组成。如图示光路，光在AlGaAs 和空气界面发生全反射，入射光束在量子阱区的路径几乎平行于量子阱生长面，有利于量子阱对辐射的吸收，提高器件量子效率。波纹耦合的光耦合效率与 V 型槽的数目关系不大，因此波纹耦合更适于光敏元小的探测器。在波纹耦合中全反射与探测器的波长没有关系，所以探测的波长范围可以从 3μm~17μm，对于宽带探测和复色探测来说，波纹耦合是理想的光耦合模式。

　 图 1.5.4 波纹耦合结构示意图[2]

　P QWIP 的性能参数

　 图 1.6.1 QWIP 中量子阱结构示意图[8]

　QWIP 的性能一般由以下几个参数表征：

　P QWIP 光电流：pi qF g   ，q 为电子电量，F 为入射光子流（1/s）， 为量子效率，g 为光电流增益：d LTOTvgL （dv 为载流子漂移速度，L 为上能级寿命，TOTL 为超晶格的总长度）。

　暗电流：较低温（<50K）时，基本由基态载流子的连续共振遂穿决定，在较小偏压下其值为大幅降低；较高温（～77K）时，基本由载流子的热激发决定，th th d DETi n qv A  ，thn 为热激发到上能级的载流子

　密度，( )exp( )B Fth cBV En Nk T  ）。

　探测率：*opt NA f A fD SNR RP i   ，（单位：1/2 1cm Hz W  ，1 瓦辐射功率入射到光敏面积 1cm2 的探测器上，并用带宽为 1 赫兹电路测量所得的信噪比。）

　背景限制温度 BLIP：

　：在这一温度时，光电流与背景噪声大小相等。

　噪声等效温度差分（ NETD ）：能分辨的辐射源的最小温度变化。

　 量子阱周期数对器件性能的影响 [9]

　如果用阱捕获几率 P c 的概念来考虑光增益 g ，把量子阱作为一个单一陷阱来对待，流经一个量子阱的总电流 I p 将有一部分（ P c I p ）被捕获，剩下的部分（ 1-P c ）

　I p 传送到下一个周期，如图 1.7.1 所示，同时，还有一个由阱发射出的光电流 i p 。由于电流连续性，必然有I p =（ 1-P c ）

　I p + i p ，所以可以得到：

　P c I p = i p ，即：阱中光激发的电流 ip与阱捕获的电流相等，即增加阱的数目不能增加总光电流，QWIP 的量子效率、响应度与阱的数目无关。

　 图 1.7.1 量子阱电流捕获和产生示意图

　由于阱中基态的电子被激发后，基态会留下很多空的量子态，这

　会产生两个影响：(1)大的补偿-复合电流：被激发而输运走的电子必须要获得源源不断的补充，这依赖于前面阱中产生的光生载流子在流经这个阱区时被复合来进行补充，这就形成了一个大的补偿-复合电流，因此总光电流与阱数目无关；（2）很强的复合过程，即激发态的光生载流子寿命很短（~1ps）。

　量子阱数目越大，相应阱区总的宽度也越大，因此增益就越小，噪声也越小，因此提高量子阱的数目有利于增大器件的信噪比。

　有人做了相应的实验对比[10] ，在同一衬底上分别做了 2 周期和 20周期的 QWIP 器件，分别测试了器件的响应度和暗电流，发现：器件的响应度两者基本一致，甚至 2 周期的 QWIP 要稍大，而暗电流方面则是 20 周期的 QWIP 大大小于 2 周期的 QWIP 器件（图 1.7.2）。

　 图 1.7.2

　具有 2 周期和 20 周期量子阱的 QWIP 响应度和暗电流对比

　P QWIP 的抗辐射机理与方法

　红外探测技术在现代各种系统中的应用越来越广泛，其中一个重要方面就是作为各种空间系统的核心，进行天文观测，对地观察，导弹发射的侦察及追踪等。器件在太空中工作时，不可避免地会受到太空中各种辐射的照射，所以研究红外探测器的辐照效应就有很重要的实际意义。另外，该研究也对提高其他情况下，如核爆炸和光电对抗中，仪器的工作能力有很大帮助。

　1.8.1 物质辐照效应概述[11]

　物质的辐射效应基本上分为两类，即位移效应和电离效应。

　位移效应是入射粒子和被辐射材料的原子核发生碰撞而产生的一种效应。晶格中的位移效应使晶格在已位移的原子的位置上留下一个空位，已位移的原子又会停留在晶格的某一间隙位置上。这些空位间隙原子对，常被称弗伦克耳(Frenke1)缺陷，破坏了晶格的位能，在禁带中形成新的电子能级。这是一种永久性损伤。空位一间隙原子对会对电导率、载流子迁移率、特别是少数载流子寿命之类的参数产生影响。

　电离效应是辐射粒子与材料中电子的相互作用，产生电子-空穴对而电离的过程。此时辐射粒子有足够的能量传给电子，使电子脱离原子轨道。不光电子，质子和其它带电粒子能产生电离效应，?射线和x射线特别容易产生电离效应而产生电子-空穴对。当?光子穿透物质时，它会产生光电子和康普顿电子。当?光子将其全部能量传给电子时，会产生光电子，而使原子电离。当仅把一部分能量传给原子中的

　电子时，便产生康普顿散射电子，而光子本身又变成低能光子。康普顿散射电子依赖于入射光子的能量，通常会获得足够多的能量，沿这一方向进一步产生二次电离效应，甚至使原子产生位移，在这条道上产生弗伦克耳缺陷。电离效应主要导致材料性能(主要指电导率)的瞬态变化，也可在绝缘体材料内建立空间电荷和在绝缘体／半导体界面产生界面态，使表面器件性能产生半永久性变化。

　1.8.2 红外探测器的辐照效应研究

　（1）HgCdTe器件[11]

　早期的HgCdTe红外探测器为单元器件。对这些单元器件进行钝化可以稳定它们的性能，但钝化层不作为器件的一部分。所以器件的性能退化主要由位移损伤造成，总剂量效应不是很重要。

　红外探测器由单元发展到多元。为了提高性能，对敏感元列阵进行了表面钝化。在HgCdTe多元列阵光伏探测器中，最常见的结构是光敏元列阵上再加一层沉积的ZnS作为钝化层。ZnS捕获电荷的能力很强，这使总剂量诱导的永久性损伤对性能的影响比位移损伤更大。

　20世纪80年代末到90年代初，在HgCdTe列阵的制造中开始使用CdTe钝化层。这种钝化层的性能比ZnS及其它早期使用过的钝化层的性能要好得多。

　CdTe钝化层的出现大大提高了探测器的性能和敏感元列阵的质量(更少的坏元)。因为CdTe钝化层的使用，它的抗总剂量辐射性能也有了很大的提高．

　CdTe钝化层的使用不仅是技术发展的一个巨大进步，更重要的是使抗总剂量辐射能力增强了很多。加了CdTe钝化层的HgCdTe探测器

　在>1Mrad(HgCdTe)的辐照下仍能工作。这意味着混成结构的探测器的抗辐射能力不再由其敏感元列阵决定，而主要由CMOS读出电路决定。敏感元列阵和读出电路通过铟柱焊接在一起，敏感元列阵必须工作在低温下，所以读出电路也在低温下工作。由于氧化层的电荷捕获作用在低温下得到加强，CMOS在低温下的总剂量效应变得比室温时更严重。敏感元列阵与未经过抗辐射加固的读出电路组成的器件在数十Krad(SiO 2 )的辐射下就会失效。低温下抗辐射剂量达Mrad(SiO 2 )的读出电路也可以生产，但这样器件的成本会很高，有生产能力的生产线也很少．目前一些商用CMOS电路也有一定的抗辐射能力，这样在一些商用生产线上生产该探测器就成为可能。这样生产出来的器件就可以适应空间辐射环境。

　（2）量子阱红外探测器

　量子阱红外探测器，采用了“宽”带隙的多量子阱结构，其材料本身的抗辐照性能要大大好于HgCdTe材料。但是在?射线等电离辐射的轰击下，量子阱红外探测器的量子阱价带中的电子会吸收这些高能射线后跃迁到导带中，产生出电子-空穴对，即产生了辐照的电离效应。然而，量子阱红外探测器是利用导带中电子吸收红外辐射光子，发生子带跃迁而产生光电流信号。高能射线引起的电子和空穴电流，成为量子阱红外探测器中的主要噪声来源。

　有研究表明[12] ，InGaAs QWIP经不同剂量的?射线辐照后，器件的响应光谱和信号没有发生明显的变化，而器件的暗电流和噪声则随着辐照剂量的增大而增大，零偏阻抗逐渐减小，表明器件经?射线辐照

　后探测率变小，性能下降（图1.8.1所以）。

　 图1.8.1 QWIP经辐照后光电流和暗电流的变化

　量子阱红外探测器抗辐照的方法和措施，主要有器件结构的特殊设计和采取涂覆钝化吸收层两个方面。

　如图1.8.1所示[13] ，在量子阱红外探测器的顶部增加一个p-n结，其中p型接触层可以收集高能射线引起的空穴，n型接触层可以收集高能射线引起的电子。通过测量空穴电流大小，并从测得的电子电流中扣除和空穴电流一样大小的电子电流，从而消除了高能射线引起的噪声信号，可得到量子阱红外探测器吸收红外辐射产生的光电流信号。

　 图 1.8.1 器件能带以及载流子输运示意图[13]

　对于从衬底入光的量子阱红外探测器，可以在衬底上生长 CdTe

　micron), Si 3 N 4 (1 micron) 和类金刚石材料 micron)（图 1.8.2）。这些抗反射层可以吸收高能射线，避免了高能射线在量子阱红外探测器中产生电子-空穴噪声信号，阻挡了高能粒子和射线对量子阱红外探测器的轰击，而且对红外辐射光子几乎是完全透明的[14]（图1.8.3）。

　 图 1.8.2 几种钝化吸收材料的性质

　图 1.8.3 钝化结构示意图

　 参考文献：

　[1] B. F. Levine, “Quantum-well infrared photodetectors”, J. Appl. Phys. 74(8): R1, (2003).

　[2] 连洁，王青圃，程兴奎，魏爱俭，“量子阱红外探测器的研究与应用”，光电子 激光，13（10）：1092，（2002）。

　[3] 熊大元， “量子阱红外探测器及相关量子器件的研究进展”，红外，

　27（12）：10，（2006）。

　[4] B. F. Levine, C. G. Bethea, G. Hasnain, et al., “High sensitivity low dark current 10?m GaAs quantum well infrared photodetectors”, Appl. Phys. Lett., 56(9-10): 851, (1990).

　[5] . Gunapala, . Bandara, . Liu, et al., “Towards dualband megapixel QWIP focal plane arrays”, Infrared Physics & Technology, 50(2-3): 217, (2007).

　[6] . Bandara, . Gunapala, . Ting, et al., “Monolithically integrated near-infrared and mid-infrared detector array for spectral imaging”, Infrared Physics & Technology, 50(2-3): 211, (2007).

　[7] L. Sun, . Zhang, . Yuan,et al., “InGaAsP/InP long wavelength quantum well infrared photodetectors”, Thin Solid Films, 515(10): 4450, (2007).

　[8] Janet L. Pan, Clifton G. Fonstad Jr., “Theory, fabrication and characterization of quantum well infrared photodetectors”, Materials Science and Engineering, 28: 65, (2000).

　[9] 刘松妍，“新型 GaAs/AlGaAs 量子阱中远红外探测器的研究与改进”，北京工业大学硕士学位论文，2002。

　[10] G. Hasnain, B. F. Levins, S. Gunapala, and Naresh Chand, “Large photoconductive gain in quantum well infrared

　photodetectors”, Appl. Phys. Lett., 57(6): 608, (1990).

　[11] 廖毅，“空间辐照环境及红外光子探测器的辐照效应”，红外，27（5）：1，（2006）。

　[12] 黄杨程，黄光明，刘大福，龚海梅，“InGaAs 红外探测器的?辐照研究”，功能材料与器件学报，11（1）：68，（2005）。

　[13] C. S. WU, C. P. WEN, P. REINER, C. W. TU and H. Q. HOU, “Radiation hard blocked tunneling band GaAs/AlGaAs superlattice long wavelength infrared detectors”. Solid-State Electronics, 39(9): 1253, (1996).

　[14] Ashok K. Sood and Yash R. Puri, et al, “Development of High Performance Radiation Hardened Antireflection Coatings for LWIR and Multicolor IR Focal Plane Arrays”, Proc. of SPIE, 6206: 620615, (2006).

　2 2 、 量子阱红外探测器的制备方法

　直接混杂法制备红外探测器焦平面阵列像元

　现今大多数红外焦平面阵列（FPAs）采用混杂方法来制备，为了使得器件具有更高的稳定性和低成本， 整合了 Si 基 ROIC 的 FPA 像元将会是今后红外探测器阵列的发展趋势。红外线焦平面阵列的制备工艺主要分为三类，包括直接混杂法、双边整合法和选择性外延整合法。在报告中重点介绍了用直接混杂法制备整合 Si 基 ROIC 红外探测器焦平面阵列像元的工艺过程，并简单解释了每一个工艺步骤的基本原理和必要性。

　单个 FPA 像元如图 1 所示，在图中包括了各个部件在像元中的分布位置以及互接情况。

　 图 1 单个 FPA 像元放大图

　整个像元制备过程包括 10 个步骤，下面详细介绍每个步骤的内容，工艺以及某些细节问题：

　1. QWIP 薄膜与 FPA 像元基底生长。

　铟 链 接填 充 材 Si 基底

　金 属 连超 晶 格钝化层

　半 绝 缘UMB

　(Under Bump

　QWIP 薄膜的生长和 FPA 像元基底的生长可以用 MOCVD 或者 MBE 工艺同时进行，QWIP 薄膜的生长质量非常重要，其对整个器件的性能具有决定性的作用。

　 2. FPA 像元制备。

　在这一步中使用紫外光刻蚀法将 QWIP 薄膜刻蚀成阵列单元像素点。对于大尺寸的 FPA，像素点之间的间距一般在 25 到 40um。

　 3. 探测器像元表面钝化

　像素点生成后用 PECVD 工艺在像素点和基底外表面上沉积一层钝化膜，其材料一般选用 Si 3 N 4 和 SiO 2 。钝化膜的作用从内在来看是为了去除表面的缺陷，改善表面特性，外在来看是为了保护器件不受外界的影响，但最终的目的都是防止器件因电老化而失效。

　 4. 钝化膜刻蚀

　为了使像元吸收光子后激发的非平衡载流子经过 QWIP 薄膜调幅后能流出并产生电信号，因此需要将 QWIP 上的钝化膜刻蚀出开口。

　5. 触头金属片连接过程

　触头金属片不做成圆片形而做成帽檐形状是因为器件工作的时候在钝化膜开口直角与 QWIP 薄膜接触处有微弱的干扰电场，这个电场会被器件极大地扩大从而使器件工作时失效，帽檐状的触头金属片可以有效地消除这种干扰电场。

　 6. 铟柱生长

　在生长铟柱之前需要在器件上沉积被称为 UBM (Under Bump Metallurgy)的部件，它可以用来加固铟柱与触头金属片的连接。

　然后在 UMB 上用蒸镀或者电镀的方式生长铟柱，铟柱首先起的是探测器像元和 ROIC 之间的电气，机械互联作用，另外它还可以增加 FPA 像元的高度，像元高度的适当提高可以减少 ROIC 与 FPA 之间不平行所带来的器件性能弱化。

　选择铟这种材料的原因有二，其一，铟在极低的温度（如液氦温度下）下能保持很好的延展性，机械性能好，因此可以对其进行“冷焊”。其二，室温下，49 号元素铟有低熔点（ oC），并且十分软（室温下的屈服强度仅为布氏硬度为，甚至在室温下，铟已经处于其绝对温度下熔点的），因此处于该材料的热加工温度范围。所有这些特性使得铟作为低熔点焊料适合于要进行低温互联的电子器件，尤其是红外器件的互联。

　7. Si 基 ROIC 与 FPA 像元之间的焊接

　首先在 Si 基底上贴好与对应于 FPA 像元分布的 ROIC，然后用倒装焊接的工艺将已得到的 FPA 像元倒过来焊接于其上。Si 基 ROIC 于FPA 像元之间的高度主要由焊接时的压力大小和铟柱本身的高度决定，由于 Si 基 ROIC 于 FPA 像元之间的不平行会降低红外焦平面器件的性能，因此倒装焊接工艺一般在倒装焊接校准台上进行以保证平行度。

　 8. FPA 像元与 ROIC 之间的空隙填充

　FPA 像元与 ROIC 之间的空隙填充物质一般为环氧基树脂，环氧树脂的填充首先可以提高红外焦平面阵列器件的机械强度以抵抗外界剧烈机械运动影响的能力（剧烈振动和冲击作用），另外还可以减小FPA 像元与 ROIC 之间热膨胀失配以及保护器件各元件不受外界水分的侵蚀和离子污染。

　 9. FPA 基底减薄

　减薄 FPA 基底的作用一方面是为了进一步减小 FPA 像元与 ROIC之间的热膨胀失配，另外一方面主要的作用是消除像元与像元之间的光波干扰，提高器件的红外光学耦合特性。

　10. FPA 混杂器件封装

　减薄后 FPAs 器件的制作工序基本完成，但是还需要将制作好的FPAs 器件集成到无铅的陶瓷载体芯片 LCCC(Lead-free ceramic chip carrier)上。首先要用膜片键合工艺将 FPA 混杂器件链接到 LCCC 上，然后用金属线键合工艺将 FPA 混杂器件的输入输出端连接到 LCCC 上的针脚以形成一个完整的回路。

　 在器件整个制备过程中，第一步中 QWIP 薄层生长质量对器件的各项性能有决定性的作用，第六步的铟柱生长是最复杂，问题最多的一个环节，但是对于微电子器件制造来说， 所谓堤溃蚁穴，每一个环节都非常关键，都影响到大局。

　 3 3 、 量子阱红外探测器的国内外主要应用

　红外探测器分类

　红外探测器是一种辐射能转换器，主要用于将接收到的红外辐射能转换为便于测量或观察的电能、热能等其他形式的能量。根据能量转换方式，红外探测器可分为热探测器和光子探测器两大类[1]。

　热探测器的工作机理是基于入射辐射的热效应引起探测器某一

　电特性的变化，而光子探测器是基于入射光子流与探测材料相互作用产生的光电效应，具体表现为探测器响应元自由载流子（即电子和/或空穴）数目的变化。由于这种变化是由入射光子数的变化引起的，光子探测器的响应正比于吸收的光子数。而热探测器的响应正比与所吸收的能量。

　按照具体换能方式的不同，红外探测器还可以进行更为细致的分类（如图所示）。热探测器的换能过程包括：热阻效应、热伏效应、热气动效应和热释电效应。光子探测器的换能过程包括：光生伏特效应、光电导效应、光电磁效应和光发射效应。而量子阱红外探测器属于光子探测器的一种。

　 图 红外探测器的分类

　 红外探测器发展历程

　40 年代后期到 50 年代，为提高红外探测器的灵敏度和效应速度，

　光子探测器得到迅速发展。PbS 是第一种实用的红外探测器，可响应至 3 微米，PbS 在二次大战中期间在德国发展起来的，并在战争中得到多种应用。

　从第一种实用的红外探测器出现以来，已经有半个多世纪了，而红外成像系统也已经发展到第三代，第一代是由探测器线列实现扫描成像，60 年代后期，由于硅 CCD 的发明，使得带焦平面信号读出的第二代探测器阵列的设想成为现实。第二代的典型特征是系统由焦平面阵列和 ROIC 实现。QWIP 是在第二代末期出现的技术，目前已经发展到第三代。

　 图 红外探测器的发展历程

　相比于前两代，第三代红外成像系统将具有更高的分辨率、更快的帧速和更好的热稳定性，能够实现多色输出，并具有更多的片上功能[2]。此外，Reagoet 在 1999 年发表的文章[3]中认为，第三代设备还应该在非制冷成像能力上要有所突破。

　红外探测器基本性能参数

　虽然各种红外探测器的作用机理不同，但其基本特性都可以用以下这些参数来描述：

　探测率：*opt NA f A fD SNR RP i   ，单位：1/2 1cm Hz W 

　，其物理意义是 1 瓦辐射功率入射到光敏面积 1cm2 的探测器上，并用带宽为 1赫电路测量所得的信噪比。*D 是归一化的探测率，称为比探测率，读作 D 星。用*D 来比较两个探测器的优劣，可避免探测器面积或测量带宽不同对测量结果的影响。它反映的是探测器的探测能力，*D 数值越大的探测器探测性能越好。

　响 应率：

　s sidI IRHA P  ，单位为 W A/ ，响应率等于单位辐射功率入射到探测器上产生的信号输出， ，因为测量响应率时是不管噪声大小的，可不注明只与噪声有关的电路带宽。响应率与探测器的响应速度有关，光子探测器的频率响应特性如同一个低通滤波器。在低频段响应较为平坦，超过转角频率后响应明显下降。一般均在低频下测量响应率，以消除调制频率的影响。

　 表面上看，只要探测率足够高，探测器输出有足够的信噪比，信号较弱是可以用电路放大的方法弥补的。实际上响应率过低，就必须提高前置放大器的放大倍率，高倍率的前置放大器会引入更多噪声，如选用探测率较低但响应率高的探测器，系统的探测性能可能更好一些。因此，对系统设计者来说，探测器的响应率和探测率是同样值得关注的。

　 等效噪声温差（ NETD ）：    D Af AANEPN NEo odo2 / 1) (，他反应探测器能分辨的辐射源的最小温度变化。

　 工作温度：探测器能正常工作的温度范围。

　 帧速：每秒钟成像的帧数，反应的是红外成像系统的整体响应速度。

　 纠正前的非均匀性（ precorrection nonuniformity ）：反应的是在经过纠正以前所成像的非均匀性，值越小越好。

　 纠正 后的非均匀性（ postcorrection nonuniformity）

　）

　：反应的是在经过纠正后所成像的非均匀性，值越小越好。

　各种焦平面阵列（ FPAs ）的性能比较

　图列出的是目前比较成熟的各种焦平面阵列的性能比较[4]，最后一行是 qwip—fpa，从各项性能指标上来看，qwip 并没有明显的优势，甚至在有些性能指数上还落后于其它几种焦平面阵列。不过 qwip 的几个明显优点使它更适于用来制作第三代红外成像系统。

　 图 各种 FPAs 性能比较

　 首先，QWIP 材料生长和器件制备成熟，可获得大面积、均匀性好成本低、高性能的器件。目前 GaAs 衬地已能做到 6 英寸以上的规模，因而 QWIP 焦平面阵列可以做到很大规模，而 HgCdTe 红外探测器由于其衬底目前只能做到 1 英寸左右，所以 HgCdTe 焦平面阵列目前只能做到 1024*1024 的规模[5]。

　 图 QWIP 和 HgCdTe

　其次，QWIP 的波长连续可调，通过调节量子阱宽度和势垒高度可方便的获得 3~20um 的响应，而且由于光谱响应带宽窄，可控制在（1um），特别适宜制备双色、多色焦平面探测器。

　 图 QWIP 的光谱响应

　此外，QWIP 的热稳定性好并且抗辐射性强，这一切使得 QWIP 成为第三代红外成像系统最有力的候选者。

　红外成像系统的完整结构

　一个完整的红外成像系统除了焦平面阵列还包括以下几个部分：光学镜头、读出电路、信号处理系统、制冷器以及显示屏。具体的系统结构如图所示[6]。

　图红外成像系统结构图

　红外光通过光学系统照射在探测器阵列上产生电信号，之后由读出电路读出，并通过信号处理系统对信号处理后通过多路输出系统输到显示系统进行成像。接下来我们对系统中的几个关键部分做一下简要介绍。

　3.5.1 焦平面结构

　目前，高性能的二代、三代制冷性红外探测器组件普遍采用混成式结构。其中探测芯片就是由上述的各种材料制成，读出电路芯片为硅集成电路。图是以 HgCdTe 为例的混成式焦平面结构示意图，从图中我们可以看到，探测器通过铟柱和读出电路直接连接。这种结构有较好的可生产性，高密度的凝视成像阵列探测器通常都用直接混成的焦平面结构[7]。

　 图

　HgCdTe 的混成式焦平面结构示意图

　3.5.2 读出电路

　读出集成电路（ROIC）是把焦平面的各种功能集成在单一的半导体芯片中的高集成度电路。其基本功能是进行红外探测器信号的转换、放大以及多路传输。ROIC 通常用一般的硅集成工艺制造，最常用的是 CMOS（互补金属氧化物硅）工艺，可使目前传感器达到较高的分辨率和灵敏度。

　图是是读出电路的一般结构，在探测器阵列产生信号以后，读出电路通过时钟控制，用行列地址作为定位，依序将每个探测单元产生的信号输出。

　 大多数 ROIC 的前置放大器都是在一定的积分时间内对探测器的光生电流进行电荷积累，形成信号。而积分的方式有很多种，而这里列出的两种读出模式是目前工业生产中最常使用的。

　电容反馈跨阻放大器读出模式（Capacitive Transimpedance Amplifier Readout）是在高增益放大器的反相端引入电容反馈，使探测器电荷在反馈电容上积分。这种方式的优点是探测器偏置稳定，进而可得到线性更好的信号传递函数。它的增益由 C int 决定，因此可调。缺点是所占面积较大，功耗较大。

　另外一种是直接注入模式（Direct

　Injection Readout），这种模式是让光生电荷在 MOSFET 的漏极电容上积分，优点是偏置稳定，增益可调，不过可调范围较小。缺点是不适合用于低光子通量的情况，因为探测器电流较低时，输入阻抗增加，导致偏置不稳。

　 图

　读出电路一般结构

　图

　电容反馈跨阻放大器读出模式

　 直接注入模式

　积分采样之后，我们必须通过多路传输器（MUX）将来自数十至成百上千的探测元信号依次传输到读出电路的单个输出端。最常用的多路传输器形式有：

　1．CCD ,它利用一系列连续的转移势阱，将电荷传输到浮置栅或扩散区。

　2．MOSFET 开关，利用一套顺序接通的开关，将探测元信号连接至总线。路开关的寻址方式可以直接寻址，也可扫描寻址。a)直接寻址的多路传输器需要多条地址线，可以随机寻访焦平面中的任

　意一元。b)扫描寻址只需要引入复位、采样保持和时钟等信号，由芯片内部地址计数，顺序接通各个单元。

　 下面我们通过一个具体实例来说明读出电路的工作模式，图是法国 sofradir 公司出产的 ML073 红外探测器的读出电路结构图。虽然这是比较早期的产品，但是很具有代表性，它采用 CMOS 多路开关读出方式，输出的数据共 240 行。每行有 320 个像元数据。每一列的像元共用一个积分放大器，不同列的像元信号同时积分，但是同一列像元信号并不同时积分，逐行积分，逐行读出，任何一个像元的最大积分时间都小于行周期。

　 图

　ML073 红外探测器的读出电路结构图

　P QWIP 探测器实例分 析

　我们以 MDA 和 JPL/NASA 联合开发的一款 1K x 1K 中红外相机作为分析实例。这款产品是为了跟踪导弹发射而设计的，通过采用multi-coupled-quantum- well 的结构来实现，并在四英寸的 GaAs晶片上生长而成[8，9]。如图所示：

　图

　器件结构、光谱响应及 GaAs 晶片

　设计的焦平面阵列性能如图所示：

　 图

　FPA 性能参数

　生产出的实际样品如图所示：

　图

　实际样品图

　它的读出电路采用 Indigo 公司生产的 ISC0404，该芯片的主要性能参数如下表所示：

　阵列大小

　1024×1024

　帧速

　30Hz （ 4 －output）

　工作温度

　80K

　功耗

　<130mV（16-output）

　探测器偏置范围

　0 to

　ROIC 噪声

　<=282e - RMS*

　探测器偏置的分辨率

　5mV

　Pixel rate

　 P QWIP 的应用领域及前景分析

　QWIP 是一种光子探测器，探测的波长范围在 3~25um，响应速度快，特别是它本身容易做成焦平面阵列，所以常用在成像系统中。由此它在工业、医学、军事等领域都有广泛的应用[10~12]。

　首先，在工业领域，使用红外探测器可检测到肉眼无法看到的异常现象。例如图中的配电箱或电线杆上的变压器，我们直接观察并不能知道它内部的工作状况，但是通过红外成像，就可以发现工作异常的部位，并及时采取措施，避免发生事故，从而起到监控、预警的作用，保证能够进行更为高效、安全的生产活动。

　此外，QWIP 还可装备在生物医学红外成像系统中，应用在医学领域。通过它可以观测到肌体组织内部的变化情况，例如观察小马的腿部是否有炎症，具体如图所示。这种红外成像设备具有完全非侵入性，无对比剂侦测血液、组织和器官的动态变化，没有电离辐射，不以任何方式接触病人。

　图配电箱与电线杆上变压器的红外成像图

　 图

　马腿的红外成像图

　不过，由于 QWIP 本身高昂的价格，在上述领域，QWIP 并没有得到真正的应用，它更多的是用在军事领域，如导弹防御、空间状况监测（Surveillance from Space and Space Situational Awareness）、战场监控等等。

　在调研中，我们发现研制生产 QWIP 的企业和机构统统非常依赖于军方订单，政府采购是它们的生命线，造成这种状况的原因主要是因为 QWIP 的价格居高不下。常温、低成本、高分辨率以及多色必定是未来 QWIP 的发展方向。

　参考文献：

　[1] 红 外 探 测 器 ， , “Material considerations for third generation photon detectors”，QWIP2006.

　[3] D. Reago et al., “”, Proc. SPIE 3701, 108 –117 (1999).

　[4]

　“Focal Plane Development”, QWIP2006.

　[5] Arnold Goldberg ， Eric Cho and Barbara McQuiston ，“Laboratory and Field Performance of a Megapixel QWIP Focal Plane Array”，Proc. of SPIE Vol. 5783：755，（2005）.

　[6]

　et al., ” Development of a 1K x 1K 8~12 micrometer QWIP array”, QWIP2006.

　[7] 李煜，“红外焦平面读出电路的研制”

　[8] S. V. Bandara, S. D. Gunapala, J. K. Liu, E. M. Luong, J. M. Mumolo, W. Hong, D. K. Sengupta, and M. J. McKelvey, "10-16 μm Broadband Quantum Well Infrared Photodetector", Appl. Phys. Lett. 72, 2427 (1998).

　[9] Sarath D. Gunapala, SumithV. Bandara, John K. Liu, Sir B. Rafol, and Jason M. Mumolo, “640x512 Pixel Long-wavelength Infrared Narrowband, Multiband, and Broadband QWIP Focal Plane Arrays” IEEE Trans. Electron Devices, 50, pp. 2353 -2360, 2003.

　[10] 连洁等，“量子阱红外探测器的研究与应用”，光电子·激光，第13卷，（2002）。

　[11] QWIP Technologies web site

　FLIR systerms web site